Спиновая поляризация и магнитные свойства поверхностей Fe, Ni и Сг и сплавов 3d-ферромагнетиков с Al тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.13 ВАК РФ

РГ6 Ой

1 3 ¡¡¡ОН ь,.

НАЦІОНАЛЬНЛ АКАДЕМІЯ НАУК УКРАЇНИ ІНСТИТУТ МЕТАЛОФІЗИКИ

На правах рукопису

ФЛОКА ВІКТОР МИХАЙЛОВИЧ

УДК 539.211

СПІНОВА ПОЛЯРИЗАЦІЯ ТА МАГНІТНІ ВЛАСТИВОСТІ ПОВЕРХНЕЙ Ре, N1 І Сг ТА СПЛАВІВ Зсі-ФЕРРОМАГНЕТИКІВ З А1

01.04.13 — фізика металів

АВТОРЕФЕРАТ, дисертації на здобуття наукового ступеня кандидата фпико-математичішх наук

Київ - 1995

1

Дисертація с рукопис

1’обота виконана в Інституті металофізики

Національної Академії наук України

Наукові керівники:

Офіційні опоненти:

Пронціна організацій:

- доктор фізико-математичних наук В. Т. Черепін

- кандидат фізико-математичних наук А. А- Остроухое

- доктор фізико-математичних наук Ю. Н. Кучеренко

- кандидат фізико-математичних наук

А. А. Лісенко

- Київський Національний унінерсиїеі ім. Т. Г. Шевченка

Захист відбудеться 1995 р. о 'ІН год. на

засіданні спеціалі юваної ради Д 01.75.01 при Інсіитугі

металофізики НАН України за адресою: 252680 Київ-142, бульв. акад. Всрнадського. 36, конференц-зал.

З дисертацією можна ознайомитись у науковій бібліотеці Інституту металофізики НАН України.

Автореферат розіслано

49. <гЫщ

1995 р.

Вчений секретар спеціалізованої ради, локтор фізико-математичних наук ^ В- К. Пишак

Актуальній ь проблеми. За осіаііііій час бурхливо розвивається галузь науки, пов'язана з дослідженням та одержаням штучних магнітних матеріалів з заздалегідь заданими шіастивостями: поверхонь, поверхонь розподілу, тонких плівок та багатошарових систем. Це стало можливим завдяки виникненню якісно нових як лабораторних, так і теоретичних (насамперед обчислювальних) методів: з одного боку, були розроблені технології, за допомогою яких за умов надвисокого вакууму можна на атомному рівні синтезувати ни зькорозмірні матеріали (нитки та плівки) високої якості; з іншого боку, підвищення обчислювальної потужності сучасної комп'ютерної техніки надало можлишть виконувані надзвичайно складні розрахунки реальних систем без будь-яких спрощень. Рушійною силою цих досліджень виступають потреби високих технологій, насамперед це — магнітний та магнітооптичний запис, створення маї нітопружного обладнання, інтегральних оптичних та електронних приладів та постійних магнітів. Теоретичне та експериментальне дослідження поверхонь, моношарових та епітаксіальних плівок, напівпровідникових підкладок і т. п. приводить до необхідності розуміння фізичної природи яипіц на поверхнях розподілу, обмінних взаємодій через поверхні ролюділу, посереднього обміну, магнітопружності, магнітної анізотропії, іоіцо. І тут неможливо переоцінити роль теоретичних методів розрахунків електронної структури з перших принципів, насамперед — методу лінеаризованих ирисднаиих плоских хвиль з довільною формою кристалічного поіенціалу (ЯЬАРУУ), який надає надзвичайно точну інформацію про властивості досліджуваних об'єктів — розподіл заряду та спіну в прямому просторі, локальні магнітні моменти, надтонкі магнітні поля, магнітну анізотропно, тощо.

Теорепічні розрахунки з перших принципів надають можливість, поиерше, виділити головні особливості електронної структури, які визначають ті чи інші фізико-хімічні властивості поверхні, що спостерігаються в експеримеїш; по-друге, першопринципні розрахунки дозволяють моделювати фізичні властивості ще не створених об'єктів, що надає можливість цілеспрямовано створювати матеріали з наперед заданими властивостями.

Меіа роботи поляїас у вивченні магнітних властивостей поверхонь маї нпоунорядкованих перехідних металів; одержання даних про електронну та машину еіруктуру 3</-нерсхілних металів групи заліза (Ге. N1, Сг) поблизу рівня Фермі; встановлення магнітних властивостей поверхонь сплавів Яе, Со і Мі з АІ.

Досягнення цієї мети вимагало:

— розробки і реалізації спін-поляризованої версії самоузгодженого ска-лярно-релятивистського методу РІАР\У для розрахунків електронної

і ’

структури та пов'язаних з нею магнітних властивостей простих та перехідних

МСТХ'ІІП.

І До нинішнього часу методом РІ-АРХУ проведено лише декілька розрахунків електронної структури поверхонь магнітоупорядкованих перехідних металів. Заздалегідь невідомо, яким чином неврахування точної форми кристалічного потенціалу н глибині і особливо на поверхні кристалу позначиться на такому тонкому явищі, як поверхневий магнетизм, і до якої Міри теорія функціоналу електронної густини відповідальна за розбіжності експериментальних даних з результатами теоретичних розрахунків. Таким чином, задача даної роботи полягала в.тому, щоб провести незалежний розрахунок електронної структури магнітних поверхонь в наближеннях, обумовлених тільки теорією функціоналу електронної густини, і одержати ноні Лані про структуру иих поверхонь.

Наукову новизну роботи складають:

— лані про магнітні властивості поверхонь Ре(ІОО), N1(100) і Сг(ІОО), які визначаються електронною структурою поблизу рівня Фермі. Отримані просторові розподіли спіну в елементарній комірці для цих поверхонь, локальні магнітні моменти та спінові поляризації, які відповідають вузькому енергетичному інтервалу поблизу рівня Фермі;

— дані про електронну структуру та магнітні властивості поверхонь 100) сплавів структури В2: РеАІ, СоАІ і І^іАІ.

І Теоретична іа практичіш.цішіість роботи. .

І Проведені дослідження електронної структури поверхонь (100) Яе, № і ¿г в певному енергетичному вікні (-0,2 еВ), що знаходиться безпосередньо і^щ рівнем Фермі, дозволяють адекватно інтерпретувати експериментальні ;і.\ні про електронну структуру поверхні, отримані за допомогою експериментальних методів, що мають високу просторову та енергетичну чутливість, п>бто методів, у яких спостсрігасться внесок тільки від електронних станів, локалізованих у верхній частині енергетичного спектру (скануюча тунельна мікроскопія, метод зняття збудження метастабільного атому гелію).

1 Методичне значення даної роботи полягає в тому, що розроблено надзвичайно точний спін-поляризований метод для розрахунків електронної структури поверхонь твердих тіл, в якому знято всі обмеження на форму за-сіосованою потенціалу. Цей метод особливо ефективний для розгляду «»б'ектів з сильними неоднорідностями в розподілі електронного заряду (поверхні твердих тіл, кристалічні дефекти, ковалентні кристали).

І Апробація роботи- Матеріали дисертаційної роботи доповідались на: Міжнародній конференції по електронній мікроскопії поверхні (Київ, Україна. 1993 р.); 14-й Європейській конференції по дослідженню поверхні (Лсйпціг, ФРН, 1994 р.).

; Публікації- За матеріалами дисертації опубліковано 4 статті.

- з -

• 1

Структура та_обсяг дисертації. Дисертаційна робота викладена на 135 сторінках друкарського тексту, складається із чотирьох розділів, висновків, списку літератури (134 найменування); вміщує 39 малюнків та 26 таблиць.

Особистий внесок дисертанта в роботу;

— розроблено реалізацію спін-поляризованого, скалярно-релятивістського методу РІАРУ/, створено відповідний комплекс програм для розрахунків та графічного подання результатів;

— розрахована електронна структура поверхонь (100) чистих металів Ие,

Сг та сплавів РеАІ, СоАІ, МіАІ.

Наукові положення, то захищаються автором дисертації:

— реалізація спін-поляризованого, скалярно-релятивістського методу лінеаризованих плоских хвиль з повним потенціалом для розрахунків електронної структури поверхонь магнітоупорядкованих кристалів;

— для поверхонь (100) Ре, Мі та Сг спінова густина, що відповідає енергетичному вікну поблизу рівня Фермі, значно відрізняєтся від повної спінової густини. Для поверхонь (100) Яе та N1 повний поверхневий магнітний момент мІШІ і поверхневий магнітний момент на рівні Фермі тт,і(Еу) протилежні за знаком. Для Сг (100) спостерігається сильне зменшення магнітного моменту на рівні Фермі т,ш((Еу) порівняно з повним магнітним моментом тїиі|;

— в сплавах РеАІ і СоАІ, на відміну від об'єму, поверхня є феромагнітною. При цьому величина магнітного моменту поверхневого шару дещо нижча порівняно з магнітним моментом поверхні чистого феромагнети-ка. Поверхня (100) ІМіАІ є парамагнітною.

ОСНОВНИЙ ЗМІСТ РОБОТИ

Огляд літератури. Зроблено огляд робіт, в яких проводилося дослідження поверхневого магнетизму Зсі-перехідних металів (Ре, М, Сг). Обговорюються можливі підходи до розв'язання проблеми. Показано, що для теоретичних розрахунків з перших принципів електронної структури магнітоупо-родкованих поверхонь суттєвим є застосування повного кристалічного по-тенцілу, на який не накладається будь-яких модельних обмежень. З цієї точки зору найбільш точним і потужнім методом є метод РЬАІЛУ для поверхні.

В цьому ж розділі аналізується кореляція даних по поверхневому магнетизму, отриманих високочутливими спін-поляризованими експериментальними методами дослідження поверхонь з даними першопринципних розрахунків електронної структури. Підкреслюється важливість застосування високоточного методу розрахунків для інтерпретації результатів експерименту.

І Реалізація методу лінеаризованих плоских хвиль

! з повним кристалічним потенціалом (РЬАРУ*')

В розділі 3.1 показано, яким чином скалярно-релятивістське наближення використовується для проведення спін-поляризованих розрахунків електронної структури. Наведено скалярно-релятивістські рівняння, які роїв'я іуються для кожної з спінових підсистем.

У розділі 3.2 розглянуто плівкову модель, то використовується як структурна модель для апроксимації напівнескінченого кристалу для проведення розрахунків електронної структури в методі РЬАР\У. Показано, що для розрахунків електронної структури поверхні металів з сильно локалізованими електронними станами (в т. ч. перехідних) цілком задовільним є застосування 5—7 атомних шарів в плівці. В усіх розрахунках, що проведені п межах даної роботи, використовувались плівки, що складалися з 7 атомних шарів. Наведено вигляд базисних функцій методу РЬАР\'/ в кожній з трьох

• хиіасісіі (МТ-сфери, проміжна область і вакуум), на які поділяється елементарна комірка. При цьому розподіл елементарної комірки на області с до певної міри умовним, тому що в кожній з областей не існує ніяких обмежень на форму електронної густини і потенціалу:

І./'ІХ'’) У,Хг) , г є І (сфери)

/(Г) = < £/ч>ехр(/С>Г) ок(*,г) , г є II (проміжна область) ^

•

£/і(г) ехр(/0». г е III (вакуум)

к

• у(г) — густина або потенціал; С, — вектор двомірної зворотньої грагки;

'Я

/у Р (Р = 0.1.2... ); параметр />' обирається таким чином, що ¿У' > О. П товщина плівки.

Розглянуто процедуру побудови симетризованих комбінації! блохонских с|>ункшй для двомірних точечиих груп С„„ (п = 1.2,4) симетрії хвильових ІЗСК-т|орін в зонах Бриллюена граток ОЦК (100) та ГЦК (100).

І За допомогою введення операції відображення відносно серединної площини (г = 0) плівки 5, побудовано трьохмірну групу симетрії плівки Лг®С4.. Незвідні представлення групи симетрії 5г®С4і, розкладено по чадним представленням групи трьохмірних обертань 'Л та кубічної групи 0Л. 1^о»глянуто специфіку поверхневих станів в енергетичних спектрах, розрахованих в моделі плівки. Зроблено висновок, що хоча внаслідок особливості ■»юлелі плівки в розрахунку присутні окремо спектри поверхневих станів, і арних та непарних відносно відображення в площині г = 0, ці спектри

співпадають за умовою правильного вибору товщини плівки.

Як і більшість першопринципних методів розрахунку електронної структури, метод РЬ*\РУУ є варіаційним методом, в якому для знаходження одноелектронних хвильових функцій основного стану застосовується варіаційна процедура, яка, в свою чергу, зводиться до розв’язання узагальненої алгебраїчної проблеми власних значень.

{Нтяя-н. - £(к)Зтяя;.)ст-н- = 0, (2)

де Ни $тпт п- —- відповідно елементи матриць гамільтоніану і перекриття; £(к) — одноелектронні енергії; с„-„- — варіаційні коефіцієнти в розкладанні одноелектронної кристалічної хвильової функції Ч'Дк.г) по базисним функціям ф7(К;,г):

%(к,г) = £ Су ф/к+Су.г). (3)

І

Елементи матриці перекриття зручно записати у вигляді суми інтегралів по трьох областях в елементарній комірці:

‘^тпт'н' ~ ^ ІФтп } фтп ^ {Фтп} Фтп ^ \(ртп\ Фтп —

І її Ш

- с1 + 911 + V111 (4)

“ °/гтт'л' итпт‘п' ^тпт п'

(І — МТ сфери, II — проміжна область, III — вакуум). Елементи матриці гамільтоніану зручно ще представити у вигляді суми МТ- та не-МТ-доданків:

Н = н\ + //« + Я"1 +■ АНт + АН'+ А//"с. (5)

Тут //', (/ = І, II или III) відповідає МТ-частині гамільтоніану системи в області /; Д#м8 — не-МТ-поправка. через несферичність кристалічного

потенціалу в сферах; ДН1 і Д//УЯС — поправки через відхилення форми потенціалу від МТ-форми відповідно у проміжній та вакуумній областях.

Розглянуто також процедуру обчислення кристалічної густини (1) з використанням одноелектронних кристалічних хвильових функцій в кожній

з трьох областей.

В кінці розділу 3.2 описано процедуру самоузгодження в методі

РІАР\У.

В розділі 3.3 розглянуто процедуру обчислення повного кристалічного потенціалу. Знаходження повного потенціалу, на форму якого не накладається будь-яких обмежень, — ключовий момент методу РЬАР\У.

В наближенні функціоналу електронної густини повна енергія системи електронів та ефективний одноелектронний потенціал є функціоналами

електронної густини системи. В цьому наближенні одноелектронний кристалічний потенціал У(г) можна представити у вигляді суми

і У(г) = Vc(r) + V„(r), (6)

де Ис(г) ■ Ис[р(г)] і Ук(г) ■ ки[р(г)] — відповідно кулонівська (розв'язок рівняння Пуассона в елементарній комірці) та обмінно-кореляційна складові.

і В силу того, що електронна густина в кристалі має трансляційну симетрію, для знаходження кристалічного потенціалу було б слушним застосувати метод Фур'є для розв'язання рівняння Пуассона. Проте представлення густини (1) має той недолік, що представлення у вигляді ряду Фур'є застосовується тільки в проміжній області, яка має, загалом кажучи, достатньо складну геометрію. Це обумовлено тим, що знадобилось би занадто багато плоских хвиль для апроксимації атомноподібної густини в сферах. Для застосування методу Фур’є потрібно в елементарній комірці замінити дійсну електронну густину р(г) на лссвдоіустину р(г), яка будується таким чином: спочатку густина в проміжній області pFW(r) аналітично продовжується в сфери, потім до отриманої густини в сферах додається густина Др(г), яка обирається так, щоб псевдогустина

р(г) = р™(г) + Др(г) (7)

мала в сферах саме такі ж мультипольні моменти, що й істинна густина р(г). Основна проблема полягає в виборі конкретного вигляду функції Др(г): потрібно, щоб вона мала розклад в ряд Фур'є, що швидко збігається. Якщо ця проблема розв'язана, то наступна задача знаходження кулонівського кристалічного потенціалу вирішується в два етапи:

І 1. Відомо, що потенціал, створений зарядом, зосередженим у МТ-сфері, за її межами не залежить від істинного розподілу цього заряду по сфері. Тому спочатку знаходиться потенціал за межами сфер щдяхом. розв'язання , рівняння Пуассона з псевдогусганою (7) в правій частині.

[ 2. Потім, застосовуючи отриманий потенціал за межами сфер як гра-

ничну умову для граничної задачі Діріхле, знаходиться кулонівський потенціал в кожній з МТ-сфер.

і| Ця програма реалізована в даній роботі. Одержано робочі формули для оібчислення кулонівського потенціалу в елементарній комірці. Наведені результати відповідних тестів, j Також одержано робочі формули для обчислення спін-поляризованого обмінно-кореляційного потенціалу *в*е[р(г),рв(г)1 в кожній з трьох областей.

І В кінці розділу наведено висновки щодо міркувань по застосуванню метода FIAPW для дослідження магнітних властивостей поверхонь. Підкреслюється, що тільки використання повного потенціалу в методі

І

РІ_АР\У дозволяє надійно провести процедуру самоузгодження густини заряду та потенціалу, що обчислюються на кожній ітерації. В результаті отримується найбільш достовірна форма перехідної області кристал—вакуум.

Розрахунки електронної структури було виконано для основного стану семишарових плівок ОЦК-фази Ре і Сг, ГЦК-фази N1, /?2-фази РеАІ, СоАІ і №АІ. В результаті тестових розрахунків було отримано оптимальні умови обчислень. У процесі самоузгодження для інтегрування по зоні Бриллюена було застосовано метод трикутників з використанням лінійної інтерполяції по 21 точці у 1/8 незвідній частині зони Бриллюена, а на останній ітерації було використано набір з 45 точок. Для кожного типу станів (парних та непарних відносно відображення г -» -г) варіаційний базис вміщував близько 250 лінеаризованих плоских хвиль. Для зшивання хвильових функцій на межах МТ-сфер було здійснено розклад плоских хвиль по сферичних функціях

з максимальним значенням / = 8. При побудові частини матричного елемента гамільтоніана А //МУ,, що відповідає несферичним членам у розкладі потенціалу по сферичним функціям, всередені МТ-сфер враховувались тільки коефіцієнти У£(г) з І <. 4 в (1). Процес самоузгодження було прискорено завдяки використанню схеми Бройдена для примішування. Самоузгодження вважалося досягнутим, коли середньоквадратичне відхилення повної і спінової густин в кожній сфері та в елементарній комірці в цілому на вході і виході ітерації було менше, ніж 5-Ю"4 ел.Да.о.)3. Такій відміні густини

відповідає відміна потенціалу близько 1 мРід.

Розрахунки електронної структури всіх поверхонь проводилися у наближенні локальної спінової густини для обмінно-кореляційного потенціалу, що брався у формі Воско-Вілк-Нусер.

Спін-поляризовані розрахунки електронної структури перехідних металів і сплавів

В розділі 4.1 розглянуто результати розрахунків електронної структури поверхонь (100) Ре, N1 та Сг. Посеред магнітоупорядкованих металів найбільш докладно досліджені поверхні (100) 3*/-перехідних металів з кубічною граткою, Ре, № і Сг. Викликає інтерес детальне порівняння характеристик електронної структури цих поверхонь, розрахованих реалізованим в роботі методом РЬАР\У для поверхні, з результатами експериментальних та теоретичних робіт інших авторів. Одержано також нові дані по електронній структурі і магнітним властивостям цих поверхонь, зокрема розподіл спінової густини на рівні Фермі в прямому просторі, локальні магнітні моменти та спінові поляризації на рівні Фермі.

Отримана величина роботи виходу 4,38 еВ для феромагнітного Ре добре узгоджується з експериментом. Цікаво зазначити, що наявність магнітного впорядкування помітно впливає на електронні властивості, зокрема, на ро-

боту виходу. В парамагнітному (не спін-поляризованому) розрахунку величина роботи виходу виявилася рівною 5,02 еВ. Цю різницю можна пояснити тим, що феромагнітне впорядкування приводить до заповнення більш компактних антизв'язуючих орбіталей, які не заповнені в парамагнітній фазі. Це приводить до зменшення величини дипольного бар'єру, що в свою чергу обумовлює зниження роботи виходу. Величина роботи виходу поверхонь N1 (100) та Сг (100) — відповідно 5,47 та 4,00 еВ.

і Для кожної спінової підсистеми наведено локальні (пошарові) густини станів, спектри поверхневих станів, які добре узгоджуються з даними експериментів та теоретичного розрахунку методом Р1АР\У, проведеного іншими авторами. Проаналізовано вклади поверхневих станів в поверхневий магнетизм.

! За останній час було розвинуто експериментальні методи для отримання інформації щодо електронної структури та магнітного порядку на кристалічних поверхнях (спін-поляризовані методи електронної скануючої мікроскопії, зняття збудження метастабільного атому гелія), які мають висо-

Мал. 1. Ізолінії повної спінової густини (а) та спінової густини на рівні Фермі (Л£= 0,2 еВ) (б) в площині (110) елементарної комірки 7-шарової плівки їїе (100). І — поверхневий, IV — центральний шари плівки. Пунктирні лінії відповідають негативним значенням спінової густини. Перша негативна ізолінія має величину -1-Ю'4 ел./(а.о.)\ перша ненегативна відповідає нульовій величині густини, друга — величині І Ю"1 ел./(а.о.)\ величина спінової іустини на кожній наступній ізолінії в 2 рази більша, ніж на попередній

ку просторову та енергетичну чутливість. Проте експериментальні величини поверхневої намагніченності, отримані цими експериментальними методами, можуть значно відрізнятися від даних, отриманих в першопринципних спін-поляризованих розрахунках. Зокрема, експеримент може вказувати на наявність негативного поверхневого магнітного моменту, в той час коли результати розрахунків однозначно свідчать про те, що цей момент позитивний і навіть більший за величину моменту в об'ємі завдяки більш низькому значенню координаційного числа для поверхневих атомів. Виникнення цієї суперечності пояснюється тим, що в цих експериментальних методах вимірюється спінова поляризіція, яка відповідає електронам, локалізованим у відносно вузькому (-0,2 еВ) енергетичному інтервалі поблизу енергії Фермі, а не всім електронам, локалізованим у поверхневому шарі. Таким чином, замість звичайної спінової густини

У рівняннях (8), (9) pt(k,£,r) і p^k.f.r) — густини заряду, що відповідають спінам «вверх» і спінам «вниз»; в рівнянні (8) підсумовування проводиться но всіх зайнятих станах в зоні Бриллюена; в рівнянні (9) різниця між густинами заряду інтегрується по зоні Бриллюена тільки в енергетичному інтервалі АЕ, верхня межа якого утворена рівнем Фермі. Звичайно в експериментах величина АЕ складає ~0,2 еВ, величина г — декілька ангстрем.

Карти повної спінової густини (8) і спінової густини на рівні Фермі (9) для поверхонь наведено на мал. 1,2 і 3 відповідно для поверхонь Fe (100), Ni (100) і Сг (100).

Кількісне порівняння результатів експериментів та теоретичних розрахунків можна отримати також за величиною спінової поляризації, усередненої в площинах z = const:

На мал. 4 зображено залежності Р(х) та P(z,Ef).

Також для поверхонь Fe (100), Ni (100) і Cr (100) проаналізовано залежність величини спінової поляризації в поверхневому шарі від ширини енергетичного інтервалу АЕ. Наведено ділянки двомірних поверхонь Фермі,

Pi (г) = £ [pt(k,£,r) - pi(k,£,r)] ,

(8)

k,P

потрібно розглядати спінову густину на рівні Фермі:

Р, (г,£» = І [Рт(к.£,г) - р*(к,£,г)1 .

(9)

к,£/ - л£ < £ < Ef

(Ю)

Мал. 2. Ізолінії повної спінової густини (а) та спінової густини на рівні фермі (д£ = 0,2 еВ) (б) в площині (110) елемешарної комірки 7-шарової плівки N1 (100). Ізолінії проведено в такий же спосіб, як і на мал. 1

утворених поверхневими станами, які дають найбільший внесок в поверхневий магнетизм поблизу рівня Фермі.

І У випадку Яе (100) на відміну від повної спінової густини (8), наведеної на мал. 1 ,а, яка позитивна в поверхневому шарі і вакуумі, маючи там явний ¿-/»-характер, спінова густина (9) негативна і має переважно ¿/-характер. В результаті поверхневий магнітний момент стає негативним,

Таблиця. 1. Пошарові магнітні моменти т та пошарові магнітні моменти на рівні Фермі т(Ег)

і Шар т, "»(£>). Нл

Ре N1 Сг Ие N1 Сг

! І 3,01 0,66 2,80 -0,206 -0,727 0,301

II 2,36 0,58 -1,36 0,033 -0,475 0,015

ПІ 2,42 0,59 0,96 0,144 -0,485 0,110

: гу 2,32 0,56 -0,95 0,119 -0,619 -0,030

- и -

Мал. 3. Ізолінії повної спінової густини (а) та спінової густини на рівні Фермі (АЕ = 0,2 еВ) (б) в площині (110) елементарної комірки 7-шарової плівки Сг (100). Ізолінії проведено в такий же спосіб, як і на мал. І

-0,21 цв, в той час коли повний поверхне вий магнітний момент складає 3,01 (ів. Величини пошарових магнітних моментів наведено в табл. 1.

Така поведінка поверхневого магнітного моменту пояснюється наявністю відповідних поверхневих станів поблизу рівня Фермі в спектрі електронної підсистеми з спіном «вниз».

Як видно з мал. 2, на відміну від випадку Ре (100), спінова густина на рівні Фермі для поверхні N1 (100) негативна не тільки в поверхневому, а і в усіх інших шарах. Величини середньої спінової поляризації в поверхневому шарі, обчислені для величини АЕ 0,010, 0,015 і 0,020 мРід складають -15, -20 і -23 % відповідно, а середня поляризація повної спінової густини не перевищу« 1,7%. Пошарові магнітні моменти т(Ег) негативні і за своєю величиною близькі до повних магнітних моментів. Відносно високі значення магнітних моментів т(Ег) пояснюються наявністю яскраво виражених піків поблизу рівня Фермі в локальних густинах станів.

Серед Зг/-перехідних металів, в яких спостерігається магнітний порядок, Сг становить особливий інтерес, внаслідок того, що поверхня Сг (100) феромагнітна, в той час як спостерігається антиферомагнітний зв'язок внутрішніх шарів (мал. З, а). Пошарові магнітні моменти наведено в табл. 1. Висока величина поверхневого магнітного моменту (2,79 цд) відповідає значному обмінному розщепленню в поверхневому шарі, 1,5 еВ.

РЬ), Р{г.Ег), %

і, а. о.

Мал. 4. Повна та спінова поляризації на рівні Фермі

Спінову густину на рівні Фермі для поверхні Сг (100) наведено на мал. 3,6. В той час коди для повної спінової густини величина середньої спінової поляризації в поверхневому шарі складає ~25%, для спінової густини на рівні Фермі вона дорівнює 3,1, 5,0 і 6,5%, коли енергетичний інтервал Д£ становить відповідно 0,010, 0,015 і 0,020 мРід.

і В розділі 4.2 розглянуто електронну структуру та магнітні властивості поверхонь сплавів стехіометричного складу РеАІ, СоАІ і МіАІ, які в об’ємі

’ .

мають струкіуру В2. У чия чку ч тим, то зниження розмірності системи по-тснціальїю може приводити до появи магнітних властивостей, доцільно простежиш, яким чином будуїь змінюватись магнітні властивості металів групи чаліча на моиерхні сплаиіи. в об'ємі яких відсутнє магнітне упорядкування.

Одержано розподіли заряду та спіну в елементарній комірці, локальні густини стані» для обох спінових підсистем.

Покачано, то поверхні сплавів РеАІ та СоАІ феромагнітно впорядковані, пошарові магнітні моменти наведено в табл. 2.

Таблиця 2. Пошарові магнітні моменти т семишарових плівок (100) РеАІ та СоАІ •

т. йй

Сплав Шар №

1 (Ре. Со) ! II (ЛІ) 111 (Ре. Со) IV (А1)

РеАІ 2.57 0,0(> І 0.67 -0,028

СоА! 1.12 -0,044 0,12 -0,015

Спін-поляризований розрахунок електронної структури поверхні (100) енлану МАІ покачав, що магнітне упорядкування відсутнє у всіх шарах.

Обговорюється вплив ефектів гібридизації її-зон перехідного металу з /»-чопами ЛІ на величини пошарових магнітних моментів.

ОСНОВНІ ВИСНОВКИ

1. Розроблено реалізацію самоузгодженого спін-поляризованого скалярно-релятивістського лінеари иніапого методу приєднаних плоских хвиль для розрахунки) електронної структури поверхонь металів без будь-яких модельних обмежень на форму кристалічного потенціалу. Розроблено алгоритми і стороно комплекс програм, що реалізують цей метод.

2. Розраховано електронну структуру та деякі магнітні властивості поверхонь (100) заліза, нікеля і хрому. Для обох спінових підсистем отримано спекіри поверхневих станів, локальні густини станів, розраховано роботу виходу, розподілення зарядів та спінів в елементарній комірці, локальні (пошарові) машині моменти, спінова поляризація.

3. Вперше досліджено розподіл зарядової та спінової густии електронів

ч енергією, близькою до енергії Фермі на поверхнях (100) заліза, нікеля та хрому. Покишно. що спіновії густина електронів, які знаходяться в енергетичному вікні поблизу рівня Фермі, істотно відрізняється від повної спінової густиии всіх електронів. На поверхнях (100) Ре та Мі повний поверхневий магнітний момент т,ШІ і магнітний момент електронів на рівні Фермі

тш,t(£f) відрізняються за знаком, а на поверхні Сг(ІОО) спостерігається .'значне зменшення магнітного моменту електронів на рівні Фермі у порівнянні з магнітним моментом всіх електронів. Досліджено закономірності зміни спінової поляризації та магнітних моментів на рівні Фермі в залежності від розмірів енергетичного вікна.

4. Вперше розраховано електронну структуру і магнітні властивості поверхонь (100) сплавів FeAl, СоАІ и NiAl із структурою гратки типу CsCl, поверхневий шар яких утворений атомами феромагнітного металу. Знайдено, що магнітний момент поверхневого шару дещо нижчий порівняно з магнітним моментом на поверхні чистого феромагнетика. Поверхня (100) сплаву NiAl є парамагнітною (не магнітоупорядкованою).

Основний зміст дисертації викладено в таких роботах:

1. Остроухое А. А., Томиленко В. H., Флока В. М., Черепиц В. Т. Самосогласованный спин-поляризованный расчет Fe (100). Зависимость поверхнос-

( тного магнитного момента от особенностей электронного строения вблизи 1 уровня Ферми и двумерная поверхность Ферми // Металлофизика. —

I 1993. - 15, № 11. - С. 67-75.

I

2. Chcrepin У. Т., Floka У. М., Man’kovsky S. V., Ostroukhov A.A., Tomilcnko ■і У. N. Calculated 2D Fermi Surfaces and Electronic Structure of (100) and

(110) W // J. Electron Spectrosc. and Related Phenomena. — 1994. — 68. — P. 105-109:

J. Остроухое А. А., Флока В. М., Черепиц В. Т. Поверхность Ni (100). Зависимость поверхностного магнитного момента от особенностей электронного строения вблизи уровня Ферми и двумерная поверхность Ферми // Металлофизика и новейшие технологии. — 1994. — 16, № 2. — С. 5-12.

•к Floka V. М., Ostroukhov У. Т., Cherepin У. Т. Ferromagnetism of Cr (100): surafce: surface magnetic moments and two-dimensional Fermi Surface // Металлофизика и новейшие технологии. — 1994. — 16, № 8. — C. 22—27.

В. М. Флока. Спиновая поляризация и магнитные свойства поверхностей Ре, N1 и Сг и сплавов 3(! ферромагнетиков с А1.

Рукопись диссертации на соискание ученой степени кандидата физикоматематических наук по специальности 01.04.18 — физика поверхности, Институт металлофизики НАН Украины, 1995 г.

Защищаются 4 научные работы, которые содержат данные превоприн-цинных расчетов электронной структуры и магнитных свойств поверхностей ^-переходных металлов и их сплавов с А1 спин-поляризованным скалярно-

релятинисісмім методом PLAPW. Получены магнитные свойства поверхностей на уронне Ферми, коюрые позволяют адекватно интерпретировать экспериментальные данные.

V. М. Floka. Spin polarization and magnetic properties of surfaces of Fe. Ni ami Cr and alloys of 3d-ferromagnetics with A).

Dissertation is presented as a manuscript applying for the academic degree of the candidate of physical and mathematical sciences, speciality 01.04.18 — surface physics. Institute for Metal Physics NAS Ukraine. Kiev. 1995.

4 scientific works are defended that contain data of first-principles calculations of the electronic structure and magnetic properties of surfaces of 3d-transition metals and their alloys with A! by the spin-polarized scalar-relativistic FLAPW method. The magnetic properties on the Fermi level are studied. The conclusions on adequate comparison of experimental and calculated magnetic properties are made.

Ключоиі слона: електронна структура, спінова поляризація, поверхня, /юнерхменші магнетизм, залізо, нікель, хром.